Реферат: Физика подкритического ядерного реактора
ВведениеОсновным прикладным результатом фундаментальныхисследований в ядерной физике явилось становление атомной энергетики.Производимая в ядерных реакторах энергия составляет около 6% всего мировогопроизводства энергии. В некоторых странах ( Франция, Швеция ) атомныеэлектростанции дают более половины всей электроэнергии. Однако развитие атомнойэнергетики породило и общественные проблемы, которые наиболее ярко проявились втрагической Чернобыльской катастрофе. После Чернобыля опасность для здоровья людейи окружающей среды, связанная с ядерной энергетикой, вызвала обоснованнаянегативную реакцию общественного мнения. Возникшие при этом вопросы относилисьне только к промышленникам и политикам, но и к научному сообществу физиков,работающих в области ядерной физики и физики элементарных частиц. В концеконцов выяснилось, что физики разработали ядерный реактор, который, какоказалось, может выйти из-под контроля. Поэтому задача развития безопаснойядерной энергетики, проведение фундаментальных исследований по этой тематике впоследние годы привлекают повышенное внимание.
Ядерным (илиатомным) реактором называется устройство, в котором осуществляетсяуправляемая реакция деления ядер.Ядра урана,особенно ядра изотопа 235U, наиболее эффективно захватываютмедленные нейтроны. Вероятность захватамедленных нейтронов с последующим делением ядер в сотни раз больше, чем быстрых. Поэтому в ядерных реакторах,работающих на естественном уране, используются замедлители нейтронов дляповышения коэффициента размножения нейтронов. Эти реакторы получили названиегетерогенных реакторов. Уже давно известен возможный вариант безопасной ядернойэнергетики — освоение управляемого термоядерного синтеза. Однако, несмотря напринципиальную осуществимость этой программы, до сих пор перед исследователями стоят ещё непреодолённые технологические трудности. Для завершения программы исследованийпо управляемому термоядерному синтезу необходимы большие материальные вложенияи значительное время. В то же время также достаточно давно известен и другойвариант безопасной энергетики, основанный на работе ядерного реактора вподкритическом режиме, для чего требуется облучение реактора потоком нейтронов.Эти нейтроны могут быть получены с помощью интенсивных пучков протонов или болеетяжелых ядер. В последние годы работа в этом направлении значительноактивизировалась как в область фундаментальных исследований, так и в разработке конкретных проектовустановок, производящих энергию.
Атомный реактор.
Источником энергии реактора служит процесс делениятяжелых ядер. Напомним, что ядра состоят из нуклонов, то есть протонов инейтронов. При этом количество протонов Zопределяет заряд ядра Ze:оно равнономеру элемента из таблицы Менделеева, а атомный вес ядра А – суммарномуколичеству протонов и нейтронов. Ядра, имеющие одинаковое число протонов, норазличное число нейтронов, являются различными изотопами одного и того жеэлемента и обозначается символом элемента с атомным весом слева вверху.Например, существуют следующие изотопы урана: 238U, 235U, 233U,...
<img src="/cache/referats/2336/image001.gif" v:shapes="_x0000_s1026"><img src="/cache/referats/2336/image001.gif" v:shapes="_x0000_s1027">Масса ядраМ не просто равна сумме масс составляющих его протонов и нейтронов, а меньше еёна величину <img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1025"> М, определяющуюэнергию связи
<img src="/cache/referats/2336/image005.gif" v:shapes="_x0000_i1026"> (в соответствии ссоотношением <img src="/cache/referats/2336/image007.gif" v:shapes="_x0000_i1027"> М=Zmp+(A-Z)mn-(A)A,где(А)с — энергия связи,приходящаяся на один нуклон. Величина (А) зависит от деталей строениясоответствующего ядра… Однако наблюдается общая тенденция зависимости её отатомного веса. А именно, пренебрегая мелкими деталями, можно описать этузависимость плавной кривой, возрастающейпри малых. А, достигающей максимума в середине таблицы Менделеева и убывающейпосле максимума к большим значениям А. Представим себе, что тяжелое ядро с атомным весом А и массой М разделилось на дваядра А1 и А2 с массами соответственно М1и М2, причем А1 +А2 равно А либо несколькоменьше его, так как в процессе деления могут вылететь несколько нейтронов.Возьмем для наглядности случай А1 + А2 = А. Рассмотримвеличину разности масс начального ядра идвух конечных ядер, причем будем считать что А1 = А2,так, что <img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1028">1)=<img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1029">2), <img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1030">1-М2=-<img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1031"><img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1032"> (А1)(А1+А2) =А(<img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1033">1)- <img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1034">1)).Если Асоответствует тяжелому ядру в концеПериодической системы, то А1 находится в середине и имеетмаксимальное значение<img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1035">2). Значит, <img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1036">>0 и,следовательно, в процессе деления выделяется энергия Ед=<img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1037">2.Для тяжелыхядер, например для ядер урана, (<img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1038">1)- <img src="/cache/referats/2336/image003.gif" v:shapes="_x0000_i1039">2=1 МэВ. Такчто при А=200 имеем оценку Ед = 200 МэВ. Напомним,что электрон-вольт(эВ)внесистемная единица энергии, равнаяэнергии, приобретаемойэлементарнымзарядом под действием разности потенциалов 1В ( 1эВ = 1,6*10-19 Дж). Например, средняя энергия,выделяемая при делении ядра 235U
Ед= 180 МэВ = 180 106 эВ.
Таким образом, тяжелые ядра являются потенциональнымиисточникамиэнергии.Однако самопроизвольное деление ядер происходит исключительноредко и практически значения не имеет. Если же втяжелое ядро попадаетнейтрон, топроцесс деления может резко убыстриться. Это явлениепроисходит сразличной интенсивностью для различных ядер, и мерой его служит эффективноепоперечное сечение процесса. Напомним, какопределяютсяэффективные сечения и как они связаны с вероятностями техили иных процессов. Представим себе пучок частиц,(например, нейтронов),падающих намишень, состоящую из определённых объектов, скажем ядер.Пусть N0 — число нейтронов в пучке, n-плотность ядер, приходящаяся на единицу объема (1 см3). Пусть нас интересуют события определённого сорта,например деление ядер мишени. Тогда число такихсобытий Nбудетопределяться формулой N=N0nl<img src="/cache/referats/2336/image009.gif" v:shapes="_x0000_i1040">эф, где l — длиннамишени и <img src="/cache/referats/2336/image009.gif" v:shapes="_x0000_i1041">эфназываетсяпоперечнымсечением процесса деления (или любого другого процесса)заданной энергией Е, соответствующей энергииналетающих нейтронов. Каквидно изпредыдущей формулы, эффективное сечение имеет размерностьплощади(см2). Оно имеет вполне понятный геометрический смысл: этоплощадка, при попадании в которую происходит интересующийнас процесс.Очевидно,если сечение большое, процесс идёт интенсивно, а маленькоесечение соответствует малой вероятности попадания вэту площадку,следовательно,в этом случае процесс происходит редко.
Итак, пусть для некоторого ядра мы имеем достаточно большоеэффективное сечение процесса деления при этом, приделении наряду с двумябольшимиосколками А1 и А2 могут вылететь несколько нейтронов.Среднечисло дополнительных нейтронов называетсякоэффициентом размножения и обозначается символом k<img src="/cache/referats/2336/image011.gif" v:shapes="_x0000_i1042">
<img src="/cache/referats/2336/image012.gif" v:shapes="_x0000_s1031"> n+A A1+A2+k<img src="/cache/referats/2336/image011.gif" v:shapes="_x0000_i1043">n.
Родившиеся в этом процессе нейтроны, в свою очередь,реагируют с ядрами А, что даёт новые реакции деления и новое, ещё большее числонейтронов. Если k >1, такой цепной процесс происходит с нарастающей интенсивностью иприводит к взрыву с выделением огромногокол-ва энергии. Но процесс этот можно контролировать. Не все нейтроныобязательно попадут в ядро А:они могутвыйти наружу через внешнюю границу реактора, могут поглотиться в веществах,которые специально вводятся в реактор. Таким образом, величину k<img src="/cache/referats/2336/image011.gif" v:shapes="_x0000_i1044">kэф, которая равна 1 и лишь незначительно её превышает.Тогда можно успевать отводить производимую энергию и работа реактора становитсяустойчивой. Тем не менее в этом случае реактор работает в критическом режиме.Неполадки с отводом энергии привели бы к нарастающей цепной реакции икатастрофе. Во всех действующих системах предусмотрены меры безопасности,однако аварии, с очень малой вероятностью, могут происходить и, к сожалениюпроисходят.
Каквыбирается рабочее вещество для атомного реактора? Необходимо, чтобы в топливных элементах присутствовали ядра изотопа сбольшим эффективным сечением деления. Единица измерения сечения 1 барн = 10-24см2. Мы видим две группызначений сечений:( 233U, 235U, 239Pu )и малые(232Th,238U). Для того,чтобы представить себе разницу, вычислим, какое расстояние должен пролететьнейтрон, чтобы произошло событие деления. Воспользуемся для этого формулойN=N0nl<img src="/cache/referats/2336/image009.gif" v:shapes="_x0000_i1045">эф. Для N=N0=1 имеем <img src="/cache/referats/2336/image014.gif" v:shapes="_x0000_i1046"> Здесь n — плотность ядер, <img src="/cache/referats/2336/image016.gif" v:shapes="_x0000_i1047">, где p — обычная плотность и m=1,66*10-24г- атомная единица массы. Для урана и тория n= 4,8.1022 см3.Тогда для 235Uимеем l= 10см, а для 232Th l= 35 м. Таким образом, для реального осуществленияпроцесса деления следует использовать такие изотопы как 233U, 235U, 239Pu.Изотоп 235Uв небольшом кол-ве содержится в природном уране состоящем в основном из 238U,поэтому в качестве ядерного топлива обычно используютуран, обогащённый изотопом 235U. При этом в процессе работы реактора вырабатывается значительное кол-воещё одного расщепляющегося изотопа- 239Pu. Плутоний получается в результате цепочки реакций
<img src="/cache/referats/2336/image017.gif" v:shapes="_x0000_s1034"><img src="/cache/referats/2336/image018.gif" v:shapes="_x0000_s1033"><img src="/cache/referats/2336/image018.gif" v:shapes="_x0000_s1032"> 238U + n (<img src="/cache/referats/2336/image020.gif" v:shapes="_x0000_i1048">239U (<img src="/cache/referats/2336/image022.gif" v:shapes="_x0000_i1049">239Np (<img src="/cache/referats/2336/image022.gif" v:shapes="_x0000_i1050">239Pu,
где <img src="/cache/referats/2336/image020.gif" v:shapes="_x0000_i1051"> означает излучение фотона, а <img src="/cache/referats/2336/image022.gif" v:shapes="_x0000_i1052">-<img src="/cache/referats/2336/image022.gif" v:shapes="_x0000_i1053"> — распад посхеме
<img src="/cache/referats/2336/image023.gif" v:shapes="_x0000_s1035"> Z (Z+1)+e +v.
Здесь Z определяетзаряд ядра, так что при распаде происходит к следующему элементу таблицыМенделеева с тем же А, е- электрон и v-электронное антинейтрино. Необходимо отметить также, что изотопы А1, А2,получающиеся в процессе деления, как правило, являются радиоактивными свременами полураспада от года до сотентысяч лет, так что отходы атомных электростанций, представляющие собойвыгоревшее топливо, очень опасны и требуют специальных мер для хранения. Здесьвозникает проблема геологического хранения, которое должно обеспечитьнадёжность на миллионы лет вперёд. Несмотря на очевидную пользу атомнойэнергетики, основанной на работе ядерных реакторов в критическом режиме, онаимеет и серьезные недостатки. Это, во-первых, риск аварий, аналогичныхЧернобыльской, и, во-вторых, проблема радиоактивных отходов. Предложениеиспользовать для атомной энергетики реакторы, работающие в подкритическомрежиме, полностью разрешает первую проблему и в значительной степени облегчаетрешение второй.
Ядерныйреактор в подкритическом режиме как усилитель энергии.
Представим себе, что мы собрали атомный реактор,имеющий эффективный коэффициент размножения нейтронов kэф немного меньше единицы. Облучим это устройствопостоянным внешним потоком нейтронов N0. Тогда каждый нейтрон (за вычетом вылетевших наружу ипоглощённых, что учтено в kэф)вызовет деление, которое дастдополнительный поток N0k2эф. Каждый нейтрон из этого числа снова произведёт всреднем kэфнейтронов, что даст дополнительный поток N0kэфи т.д. Таким образом, суммарный поток нейтронов,дающих процессы деления, оказывается равным
N = N0 ( 1 + kэф+ k2эф + k3эф + ...) = N0<img src="/cache/referats/2336/image025.gif" v:shapes="_x0000_i1054">n эф .
Если kэф >1, ряд в этой формуле расходится, что и являетсяотражением критического поведения процесса в этом случае. Если же kэф< 1, рядблагополучно сходится и по формуле суммы геометрической прогрессии имеем
<img src="/cache/referats/2336/image027.gif" v:shapes="_x0000_i1055">
Выделение энергии в единицу времени ( мощность ) тогдаопределяется выделением энергии в процессе деления,
<img src="/cache/referats/2336/image029.gif" v:shapes="_x0000_i1056">
где к <1 — коэффициент, равный отношению числа нейтронов, вызвавших деление, к полному ихчислу. Этот коэффициент зависит от конструкции установки, используемыхматериалов и т.д. Он надёжно вычисляется. В примерах k=0,6. Осталось выяснить, как можно получить первоначальный потокнейтронов N0. Для этогоможно использовать ускоритель, дающий достаточно интенсивный поток протонов илидругих частиц, которые, реагируя с некоторой мишенью, порождают большое кол-вонейтронов. Действительно, например, при столкновении с массивной свинцовоймишенью каждый протон, ускоренный до энергии 1ГэВ ( 109 эВ ),производит в результате развития ядерного каскада в среднем n= 22 нейтрона. Энергии их составляют несколько мегаэлектрон -вольт, что как раз соответствует работе реактора на быстрых
нейтронах. Удобно представить поток нейтронов черезток ускорителя
<img src="/cache/referats/2336/image031.gif" v:shapes="_x0000_i1057">
где е- заряд протонов, равный элементарномуэлектрическому заряду. Когдамы выражаемэнергию в электрон-вольт, это значит, что мы берём представление Е = еV, где V — соответствующий этой энергии потенциал, содержащий столько вольт, сколькоэлектрон-вольт содержит энергия. Это значит, что с учётом предыдущей формулыможно переписать формулу выделения энергии <img src="/cache/referats/2336/image029.gif" v:shapes="_x0000_i1058"> в виде <img src="/cache/referats/2336/image033.gif" v:shapes="_x0000_i1059">
Наконец удобно представить мощность установки в виде
<img src="/cache/referats/2336/image035.gif" v:shapes="_x0000_i1060">
гдеV-потенциал,соответствующий энергии ускорителя, так что VIпо известной формуле есть мощность пучка ускорителя: P0= VI, а R0 в предыдущей формуле есть коэффициент для kэф= 0,98, что обеспечивает надёжный запасподкритичности. Все остальные величины известны, и для энергии протонногоускорителя 1 ГэВ имеем <img src="/cache/referats/2336/image037.gif" v:shapes="_x0000_i1061">rу и КПД тепловой электростанции rэ. Тогда R=ryrэR0. Эффективность ускорения может быть достаточновысокой, например в реальном проекте сильноточного циклотрона на энергию 1ГэВ ry= 0,43. Эффективность производства электроэнергии можетсоставлять 0,42. Окончательно реальный коэффициент усиления R = ryrэ R0= 21,8, что по-прежнему вполне хорошо, потому что всего 4,6%производимой установкой энергии нужно возвращать для поддержания работыускорителя. При этом реактор работает только при включенном ускорителе иникакой опасности неконтролируемой цепной реакции не существует.
Воспроизводство топлива.
Для производства энергии в подкритическом режиметребуется хорошо делящийся изотоп. Обычно рассматриваются три возможности 239Pu,235U,233U.Очень интересным оказывается последний вариант,связанный с 233U. Этотизотоп может воспроизводиться в реакторе при облучении интенсивным потокомнейтронов, а это и есть непременное условие роботы реактора в подкритическомрежиме. Действительно, представим себе, что реактор заполнен природного тория 232Thи 233U. Тогда при облучения реактора нейтронами, полученными с помощьюускорителя, как описано в предыдущем разделе, идут два основных процесса:во-первых, при попадании нейтронов в 233U происходит деление, которое и является источником энергии, и, во-вторых, при захвате нейтрона ядром 232Thидёт цепочка реакций.
<img src="/cache/referats/2336/image038.gif" v:shapes="_x0000_s1040"><img src="/cache/referats/2336/image039.gif" v:shapes="_x0000_s1039"><img src="/cache/referats/2336/image040.gif" v:shapes="_x0000_s1036"> 232Th+n (<img src="/cache/referats/2336/image020.gif" v:shapes="_x0000_i1062">233Th (<img src="/cache/referats/2336/image022.gif" v:shapes="_x0000_i1063">233Pa (<img src="/cache/referats/2336/image022.gif" v:shapes="_x0000_i1064">233U
Каждая реакция деления приводит к убыли одногоядра 233U, а каждая предыдущая реакция приводит к появлениютакого ядра. Если сравниваются вероятности процесса деления и предыдущегопроцесса, то кол-во 233Uпри работе реактора остаётся постоянной, то есть топливо воспроизводитсяавтоматически. Вероятности процесса определяются их эффективными сечениямисогласно формуле определения числа событий N. Из этой формулы мы получаем условия стабильной работы реактора спостоянным содержанием 233U: n(232Th)<img src="/cache/referats/2336/image009.gif" v:shapes="_x0000_i1065">232Th)=n(233U)<img src="/cache/referats/2336/image009.gif" v:shapes="_x0000_i1066">233U)
где n(.)- плотность ядер соответствующего изотопа. Сечение деления (233U) = 2,784 барн приведено выше, а сечение захватанейтрона торием при тех же энергиях (232Th) = 0,387 барн. Отсюда получаем отношение концентраций233Uи 232Th
<img src="/cache/referats/2336/image042.gif" v:shapes="_x0000_i1067">
Таким образом, если мы в качестве рабочего веществавыберем смесь из 88% природного тория и 12% изотопа 233U, то такой состав, будет длительное время сохранятьсяпри работе реактора. Положение изменится после, того как будет выработанодостаточно большое кол-во тория. После этого нужно производить смену рабочеговещества, но 233Uследуетвыделить из отработанного вещества и использовать в следующей загрузке. Оценимвремя, которое может проработать реактор при одной загрузке. Возьмём в качествепримера параметры установки, предлагаемые группой проф. К. Руббиа Здесь токускорителя 12,5 мА при энергии 1 ГэВ и исходная масса топлива 28,41 т. Топливосостоит из Окислов ThO2 и 233UO2. Исходное кол-во ядер 232Th 5,581028. При приведённом значении тока производится 1,72 1018нейтронов в секунду. В силу соотношения N=N0nl эф половинанейтронов захватывается торием, это соответствует 2,7 1025 захватов в год. Отсюдаделается заключение, что при времени работы на одной загрузке порядканескольких лет будет выработано менее 1% всего кол-ва тория. В проекте принятапериодичность замены топлива 5 лет.
Необходимо отметить, что продукты деления 233U, представляющие большую радиационную опасность, сбольшой вероятностью участвуют в
реакциях с нейтронами, в результате которых наиболее опасныепродукты
деления со средним временем жизни пережигаются, тоесть либо переходят в устойчивые изотопы, либо, наоборот, в очень нестабильные,которые быстро распадаются. Таким образом, отпадает необходимостьгеологического хранения отходов работы атомной электростанции. Это ещё однонесомненное преимущество подкритического режима работы ядерного реактора. Приэтом, разумеется, часть потока нейтронов расходуется на пережигание отходов,что несколько понижает коэффициент усиления R = ryrэR0=21,8. Однако эти затраты, вневсякого сомнения, оправданны.
О выборе сорта частиц вускорителе.
В проекте, разрабатываемом группой К.Руббиа, а так жев ряде других проектов для получения пучка нейтронов предлагается использоватьускоритель протонов. Действительно, технология сооружения сильноточныхускорителей протонов хорошо разработана, изучены процессы рождения нейтроновпри взаимодействии пучка протонов с массивными мишенями.
Однако отметим, что в последние годы развиваютсяисследования с использованием пучков болеетяжелых ядер высоких энергий, в том числе и в применении к проблеме создания интенсивных пучков нейтронов. В этомслучае при столкновении ускоренного ядра с ядром мишени рождается некотороекол-во нейтронов и ядерные фрагменты, которые, будучи достаточно энергичными,сами вступают в реакции, порождающие нейтроны и новые ядерные фрагменты, вновьвступающие в реакции, и т.д. Такой процесс называется ядерным каскадом. Врезультате развития ядерного каскада рождается значительное число нейтронов.Проблема заключается в выборе частицы, дающей максимальное число нейтронов наединицу затраченной на ее ускорение энергии.
Для анализа процессов, вызываемых ускоренными ядрами,удобно ввести удельную энергию, то есть энергию, приходящуюся на один нуклон.Это величина Е* = Е/А. В первом приближении ядро, летящее в пучке с энергией Е,можно рассматривать как совокупность А нуклонов с энергией Е* каждый. Тогдадействие пучка ядер представляется эквивалентным действию пучка протонов, в Араз более интенсивного и в А раз менее энергичного, что даст то же числонейтронов на единицу затраченной на ускорение энергии (при этом ускорение ядер- процесс технологически несколько более сложный, чем ускорение протонов).
Однако этот вывод справедлив лишь в первомприближении. Величина nввыражении N0 =<img src="/cache/referats/2336/image044.gif" v:shapes="_x0000_i1068">, являетсяфункцией двух переменных:Е и А, ане только их отношения А*. С одной стороны, эту зависимость можно рассчитать изтеоретической модели, а с другой — изучить на опыте. Теоретический расчёт даётмаксимальное число нейтронов на единицу затраченной энергии для пучка дейтронов2Н, а далее с ростом А эффективность ядерного пучка медленноубывает. В эксперименте проявился неожиданный эффект. Эти экспериментальныерезультаты были получены двумя группами физиков в опытах на синхрофазотронеОбъединённого института ядерных исследований в Дубне (Россия), который впоследние годы, работает в режиме ускорения пучков ядер. Одна группапредставляла физиков ОИЯИ, другая объединяла в рамках сотрудничества физиков изОИЯИ, Германии (Марбург), Франция
(Страсбург), Греции (Салоники). Обе группы получилисогласующиеся между собой результаты:измеренный поток нейтронов, порождённый пучком ядер 12С сполной энергией 44 ГэВ (Е* = 3,65 Гэв), в полтора раза превышает расчётный,теоретический. При этом отклонение результатов наблюдений от расчётныхпредсказаний начинается при достаточно большом значении энергии Е, превышающейсогласно данным второй группы энергию 22 ГэВ.
С большой степенью вероятности причиной такогорассогласования можно считать коллективные эффекты в ядрах. Дело в том, что пристолкновении двух ядер наряду с взаимодействием отдельных составляющих их нуклонов между собой можетпроисходить обмен энергией междувзаимодействующими ядрами как целыми, то есть в игру вступают сразу все 44 ГэВ,запасённые ядром 12С. В результате образуется сильно возбуждённоеядерное состояние, дающее при развале большое кол-во так же возбуждённыхядерных фрагментов По — видимому, эти процессы с заметной интенсивностьюпроисходят при энергиях Е порядка 40 ГэВ и более. Например, для ядер аргона40Arэтопроисходит уже при удельной энергии Е* = 1 ГэВ. Для коллективных эффектов вядре важным является действие вязкости ядерной материи, что приводит кэффективному трению при движении частиц в ядре. Трение приводит к тому, чтообласть взаимодействия налетающего ядра с ядром мишени как бы расширяется.Вследствие этого увеличивается вероятность вылета возбужденных ядерныхфрагментов, что ведёт к увеличению выхода нейтронов. Справедливость такойинтерпретации составляет предмет теоретических и экспериментальныхисследований.
Изучение этой проблемы даст возможность выбратьоптимальный пучок для поддержания работы подкритического реактора. В самомделе, усиление ядерных каскадов при реакциях тяжелых ядер с достаточно высокой энергией может привести квыводу о преимуществе использования тяжелых ядер вместо протонов для работыустановок, которые описанные выше. Таким образом, вопрос о выборе пучка длягенерации потока нейтронов оказывается связанным с фундаментальными проблемамифизики ядра и элементарных частиц.
Списокиспользуемой литературы:
1.<span Times New Roman"">
Вальтер А.К., Залюбовский И.И. Ядерная физика.Харьков: Основа, 1991.2.<span Times New Roman"">
Воронько В.А. и др. // Атомная энергия. 1990.Т.68.С.449; 1991 Т.71.С.563.3.<span Times New Roman"">
Соросовский общеобразовательный журнал. №1, 1997.Арбузов Б.А. Физика подкритического ядерного реактора.4.<span Times New Roman"">
Мякишев Г.Я., Буховцев Б.Б. «Физика 11»